（光学专业论文）飞秒激光在ar气中的频谱展宽研究.pdf

摘要 捅要 从1 9 7 0 年，r 1 l a l f a n o 和s l s h a p i r o 第一次测量到4 0 0 n m - 7 0 0 n m 的超连 续谱以来，频谱展宽的研究就成为一个热门的研究课题引起了大家的关注。尤其 是近年来，随着激光功率的不断提高和超短超强激光技术的发展，能够产生超连 续谱的介质越来越多，频谱覆盖的范围也越来越大，现在已经可以获得频谱范围 从红外覆盖到紫外的超连续谱。随着实验条件的逐步改善和超连续谱在实验中取 得的进展，超连续谱的应用潜力逐渐被挖掘。主要有激光雷达、光通信、光谱学、 生物医学及改善实验条件以获得更好的光源等方面。 当强激光在非线性介质中传输时，由于非线性折射率会产生自聚焦，自聚 焦使光强聚集在极小的光斑里，激光的功率密度增大，当超过电离阈值时，发生 电离，生成等离子体通道。而可以在介质中传输很长的距离，而且光功率和瞬态 结构保持不变，形成所谓的光丝。光丝形成的物理机制主要有自导引模型、动焦 点模型和动态空间补偿模型。在光丝形成过程中，还伴随着频谱展宽，甚至是覆 盖范围很广的超连续谱。这主要是由自相位调制、四波混频、等离子体通道的作 用等非线性效应共同作用的结果。 考虑到要获得稳定的、覆盖范圈广的超连续谱，就有一个实验条件的最佳参 数问题。我们研究了初始脉冲的啁啾量、初始脉冲的能量、气体压强、聚焦长度 等有关条件，确定了获得稳定的宽的超连续谱的最佳条件，这是本论文的主要目 的。下面是本人在实验方面做的主要工作： 1 、参与搭建和维护 f i ：s a p h h i r e 啁啾脉冲放大( c p a ) 系统，该系统输出中心 频率是8 0 0 r i m 、重复频率为1 0 h z 、脉冲宽度为2 5 归，单脉冲能量最大到2 5 m j 的 激光脉冲。研究了不同惰性气体中产生超连续谱的情况，选择了最佳的。 2 、用这套t i ：s a p p h i r e 啁啾脉冲放大( c p a ) 系统输出的激光脉冲聚焦在、灯气 样品池中来获得超连续谱。通过研究和分析不同条件下的超连续谱，来得到初始 啁啾、脉冲能量、聚焦长度以及气压强对超连续谱的影响。研究结果表明： 在我们的实验条件下，单脉冲能量为2 0 m j 、附带2 9 x 1 0 4 f s 2 正色散的啁啾脉冲用 f = 5 0 0 m m 的凹面镜在1 5 m 长、2 3 a t m 的m 气中聚焦，可以得到稳定的频谱宽 度达1 0 3 t h z 的超连续谱。 3 、还用相同的方法研究了空气中的频谱展宽现象，发现在空气中频谱展宽 不明显，但是在改变聚焦凹面镜的焦距时，却能观察到明显的频谱展宽，焦距越 大，频谱展宽越明显。 4 、另外我们还测量了气中最稳定、最宽的情况下，光斑的远场模式，其 发散角仅为3 1 m r a d 。 摘要 关键词：超连续谱；频谱展宽；等离子体通道；自聚焦：自相位调制；四波 混频；初始啁啾；激光能量；聚焦焦距：气体压强：光斑远场模式。 i i 摘要 a b s t r a c t s i n c es u p e r c o n t i n u u mf r o m4 0 0 n mt o7 0 0 n mw a sm e a s u r e db yr i l a l f a n oa n d s l s h a p i r o ，t h eu l t r a b r o a d b a n dc o n t i n u u mh a sb e e nah o ts u b j e c t e s p e c i a l l yi n r e c e n ty e a r s ，t h ei m p r o v e m e n ti nt h ei n t e n s i t yo ft h el a s e rp u l s ea n dt h ed e v e l o p m e n t o ft h eu l t r a s h o r tl a s e rt e c h n i q u e , m o r ea n dm o r em e d i u m sc a l lb eu s e dt oo b t a i n s u p e r c o n t i n u u ma n dt h es p e c t r ab e c o m em o r ea n dm o r eb r o a d n o w ，s u p e r c o n t i n u u m f r o mi rt ou vh a sb e e no b t a i n e di nl a b o r a t o r y t h ea p p l i c a t i o n so fl i d a r ，o p t i c a l c o m m u n i c a t i o n ，s p e c t r o s c o p y , b i o m e d i c i n e ，b e i n gs o u r c et oo b t a i ns h o r t e rp u l s ea n d s oo nh a v eb e e nd e v e l o p e d p r o p a g a t i o no fa l li n t e n s el a s e rp u l s ei n k e r rm e d i u mr e s u l t si ns e l f - f o c u s i n g b e c a u s eo f t h en o n l i n e a ri n d e xo f r e f r a c t i o n t h es e l f - f o c u s i n gm a k e st h er a d i u so f t h e b e a md e c r e a s ea n dt h ei n t e n s i t yi n c r e a s et ot h ei o n i z a t i o nt h r e s h o l d ，a n dt h e nt h e p l a s m ai sg e n e r a t e d t h e nt h ep u l s ep r o p a g a t e dl o n gd i s t a n c ew i t ht h es a m ei n t e n s i t y a n dt h es a m ec o n f i g u r a t i o n , a saf i l a m e n t t h ep h y s i c sm e c h a n i s m so f t h ef o r mo f t h e f i l a m e n t a r e ：s e l f - f o c u s i n gm o d e l ，m o v i n gf o c u sm o d e la n dd y n a m i cs p a t i a l r e p l e n i s h m e n tm o d e l i nt h ep r o g r e s s ，t h es u p e r c o n t i n u u mb e c a u s eo ft h es e l f - p h a s e m o d u l a t i o n ，f o u r - w a v em i x i n ga n dt h ep l a s m ai sf o r m e d i no r d e rt oo b t a i ns t a b l es p e c t r aw i t hb r o a d e rb a n d w i d t h ，w en e e dt a k ea c c o u n to f m a n yc o n d i t i o n ss u c ha so r i g i n a lc h i r p ，p u l s ee n e r g y , f o c u sl e n g t h ，p r e s s u r ea n ds oo r t h i si so u rm a i np u r p o s eo nt h i sp a p e r o u rw o r ki n c l u d e s ： 1 、b u i l da n dp r o t e c tt h et i ：s a p p h i r ec p a s y s t e m t h ep u l s ef r o mt h es y s t e mi sa t 8 0 0 n m ，2 5 f s ，1 0 h z , p u l a ee n e r g yo f 2 5 m j t h e nw es t u d yt h ed i f f e r e n c eo f t h ed i f f e r e n t r a r eg a s e sa n dc h o o s ea r 2 、w eo b t a i nb r o a d b a n dc o n t i n i _ l u mb yt h ef o c u s e dp u l s ef r o mt h et i ：s a p p h i r cc p a s y s t e mp r o p a g a t i n gi nt h ea rs a m p l e r b ys t u d y i n gt h es u p e r c o n t i n u u mi nd i f f e r e n t c o n d i t i o n s ，w ek n o wt h ei n f l u e n c eo fo r i g i n a lc h i r p ，p u l s ee n e r g y , f o c u sl e n g t h , p r e s s u r eo f a r w eo b t a i n e ds t a b l ea n d1 0 t l - i zs u p e r c o n t i n u u mw i t ht h ep u l s ee n e r g y o f 2 0 m j ，t h eo r i g i n a lc h i r po f 2 9 x 1 0 4 f s 2 ，t h ec o n c a v em i r r o rw i t hf = 5 0 0 m m , t h el e n g t h o f t h e a rs a m p l e r o f l s ma n d t h e p r e s s u r e o f a r o f 2 3 a r m i i i 摘要 3 、w es t u d yt h es u p e r c o n t i n u u ma l s o ，a n df i n dt h a tt h es u p e r c o n t i n u u mi na i ri s n o te v i d e n t , b u tb e t t e rw i t i ll o n g e rf o c u s 4 、w em e a s u r e dt h ef a r - f i e l db e a ms t y l ei nt h eb e s tc o n d i t i o n , a n dt h ed i v e r g e n c e w a s3 1 m r a d k e y w o r d s ： s u p e r c o m i n u u m ；b r o a d e ns p e c t r a ；f i l a m e n t ；p l a s m a ；s e l f - f o c u s ； s e l f - p h a s em o d u l a t i o n ；f o u r - w a v em i x i n g ；o r i g i n a lc h i r p ；p u l s ee n e r g y ； f o c u sl e n g t h ；p r e s s u r e ；f a r - f i e l db e a mp r o f i l e 学位论文独创性声明 本人所呈交的学位论文是我在导师的指导下进行的研究工作及 取得的研究成果据我所知，除文中已经注明引用的内容外，本论文 不包含其他个人已经发表或撰写过的研究成果对本文的研究做出重 要贡献的个人和集体，均已在文中作了明确说明并表示谢意 学位论文授权使用声明 本人完全了解华东师范大学有关保留，使用学位论文的规定，学 校有权保留学位论文并向国家主管部门或其指定机构送交论文的电 子版和纸质版有权将学位论文用于非赢利目的的少量复制并允许论 文进入学校图书馆被查阅有权将学位论文的内容编入有关数据库进 行检索有权将学位论文的标题和摘要汇编出版保密的学位论文在 解密后适用本规定 学位论文作者签名：嚣厕手导师签名： 1 苜纽 j 第一章绪论 第一章绪论 引言 自从1 9 6 0 年第台红宝石激光器问世以来，激光便以其高方向性、单色性、 相干性和高强度而引起人们极大的兴趣。伴随着激光技术的飞速发展和研究的深 入，激光在医疗、加工、军事、科研、信息、测量等各个领域得到广泛应用，随 着其应用范围的拓宽，激光一直朝着提高功率、扩展波长范围、缩短脉冲宽度以 及全固态化、小型化的方向发展，特别是如何获得更短宽度更高强度的脉冲光源 一直是人们不断追逐的目标。 激光的发展主要经历了三大转折：调q 激光器阶段、锁模激光技术阶段和啁 啾脉冲放大阶段。1 9 6 2 年调q 技术的发明使人们获得了纳秒( 1 0 - g s ) 量级的脉 冲激光光源1 1 】。1 9 6 4 年激光锁模技术的提出和随后在实验方面的进一步发展，使 得激光脉冲宽度迅速突破纳秒量级而进入到皮秒( 1 0 。2 s ) 量级【2 l 。特别是1 9 8 1 年碰撞锁模技术的发明使激光技术发展开始步入飞秒激光阶段【3 】。1 9 8 5 年美国密 歇根大学的d s t r i c l d a n d 和c t m o u r o u 提出的啁啾脉冲放大( c h i r p e d - p u l s e a m p l i f i c a t i o n ，简称c p a ) 技术 4 1 应用于固体激光放大系统后，成功解决了飞秒激光 脉冲放大的问题，为超短超强激光领域树立了一个新的里程碑。随后，人们利用 各种激光技术创造着更短的脉冲输出记录。 近年来，由于飞秒脉冲的问世，人们发现，超短脉冲在透明介质中传输时会 引起很强的非线性效应，包括由克尔效应引起的自聚焦、光致电离和雪崩电离、 复合效应、等离子体对光脉冲的散焦作用、自相位调制和四波混频等，从而产生 了许多有趣的物理现象，比如光丝的形成、谐波的产生以及频谱展宽等。这些物 理现象有着非常广泛的应用前景。现在已经可以在大气中获褥很长距离( 几十公 里) 的等离子体通道即光丝p ，o 7 】，这使得激光引导闪电和激光引雷在原理和技术 上都成为可能【8 ，9 】；伴随着光丝的产生，频谱得到了极大的展宽，甚至可以获得 从紫外展宽到红外的超连续谱1 1 0 , 1 1 , 1 2 , 1 3 】，这种展宽后的光谱在光度量学、光谱学、 生物医学及光通讯中都有极大的应用潜力，而且将展宽后的频谱有效压缩后可以 获得更短脉冲；高次谐波的产生更是将脉冲宽度缩短到了阿秒量级，成为高精度 测量的有效手段。 1 1 飞秒脉冲在气体中传输产生频谱展宽的研究现状争意义 1 1 1 频谱展宽的研究现状 1 9 7 0 年，r r a l f a n o 和s l s h a p i r o 第一次测量了频谱展宽。他们把p s 脉 冲引入晶体和玻璃中，然后用光栅光谱仪测量输出的频谱，第一次获得了 第一章绪论 4 0 0 n m 7 0 0 n t o 的超连续谱p 4 。这以后，频谱展宽的研究成为一个热门的研究课 题引起了大家的关注，尤其是近年来，随着激光功率的不断提高和超短超强激光 技术的发展，能够产生超连续谱的介质越来越多，频谱覆盖的范围也越来越大， 现在已经可以获得频谱范围从红外覆盖到紫外的超连续谱。目前实验室中对频谱 展宽的研究主要有两个方向，一个方向是在光纤中获得超连续谱。另一个方向是 在惰性气体特别是a f 气中获得。 上世纪8 0 年代低损耗单模光纤的研发成功使在光纤中获得超连续谱成为可 能，由于光纤波导的长度可以控制，所需的泵浦光功率低，所以这方面的研究引 起了人们的很大兴趣并己经取得了辉煌的成就【l5 1 。1 9 8 9 年，m n i s l a m 等人首次 在光纤中获得宽带孤子脉冲1 1 6 1 ，1 9 9 7 年m n i s o l i 等人在光纤中获得了展宽到紫 外2 5 0 n m 附近的超连续谱，而且用棱镜和啁啾镜压缩后获得5 f s 以下的脉冲i ”j 。 2 0 0 0 年，t a b i r k s 等人报道在锥形光纤中得到谱宽达1 1 7 5 n m 的超宽谱1 1 0 1 。 t 9 8 6 年，在激光脉冲达到f s 量级的条件下，p b c o r k u m 和c l a u d er o l l a n d 等人首次在气体( a k l x e ，h 2 ，c 0 2 ) 中观察到频谱展宽现象。然后越来越多的人 开始研究飞秒脉冲在气体尤其是惰性气体中的频谱展宽，频谱覆盖的范围越来越 宽。2 0 0 0 年，j k a s p a r i a n 等人在空气中获得了从3 0 0 r i m 展宽到红外的超连续谱 1 1 2 ) 。2 0 0 5 年，s a t r u s h i n 等人在心气中获得了从2 5 0 n m 至u 1 0 0 0 n m 的超连 续谱【“1 。2 0 0 5 年b e r g e l 和s k u p i n s 等人又在空气中获得了从2 2 0 n m 展宽到红 外4 5 “m 的超连续谱。 1 1 2 频谱展宽的意叉 随着实验条件的逐步改善和超连续谱在实验中取得的进展，超连续谱的应用 潜力逐渐被挖掘。不仅在光度量学、光谱学、生物医学及光通讯中的应用已经取 得了一些进展，在实验室中也有了一些重要的应用，如作为光源来改善实验条件 或者获得更短的脉冲。现简单概括如下： ( 1 ) 激光雷达： 激光雷达( l i d a r ) 技术现在已经成为大气污染监控的一个有效手段。但是因为 激光光谱的限制，每次只能探测到一种污染物。现在超连续谱的出现使超宽带激 光雷达成为可能，这样一次可以探测几种污染物，而且从紫外到红外的频谱覆盖 范围大大增加了雷达探测的范围【1 9 1 。 ( 2 ) 光通信领域： 光纤中超连续谱的研究和发展，尤其是最近几年，高非线性光纤和光子晶体 光纤中超连续谱的产生使光通信的发展进入了一个全新的时代。超连续谱已经应 用于光脉冲波形测量、光纤群速度测量、超高速w d m 通信光源和o t d m w d m 结合复用通信光源、实现无泵浦的自频移以及全光解复用等领域i l ”。 2 第一章绪论 ( 3 ) 获得更短脉冲： 啁啾脉冲放大( c p a ) 技术是通过展宽、放大再压缩获得短脉冲的，根据傅立 叶转换极限，要获得短的脉冲就需要宽的频谱。将展宽后的超连续谱有效压缩可 以获得短脉冲，这是获得短脉冲的一个有效手段【1 7 1 。 ( 4 ) 改善实验条件： 啁啾脉冲放大( c p a ) 技术是产生超短超强高功率激光脉冲的革命性技术，但 是也有它的缺陷。如用钕玻璃作为放大介质的c p a 激光器，虽然该介质具有非 常大的工作口径和有效储能，但是它只在1 0 5 3 n m 的有限光谱范围内具有增益并 且现在1 0 5 3 r i m 波长的锁模振荡器输出的脉冲脉宽一般在1 0 0 矗左右，能量也只有 几n j ，经钕玻璃链放大后，由于增益窄化的作用，只能获得亚p s 的压缩脉冲输出f 2 0 】。 而利用8 0 0 n t o 的飞秒脉冲作为泵浦光，超连续谱产生信号做为注入信号种子光， 可以直接获得m j 量级的1 0 5 3 r i m 飞秒脉冲1 2 1 1 。该种技术方法不仅克服了1 0 5 3 r i m 在前端小熊量放大时的增益窄化现象，而且实现了固体激光器两种常用工作波长 ( 8 0 0 n m 激光和1 0 5 3 n m 激光) 的零时间同步。 1 2 光丝形成的物理模型 超连续谱的产生是超短强激光脉冲与非线性介质相互作用的结果。当超短脉 冲在非线性介质中传输时，由于非线性折射率会发生自聚焦，使光束直径聚焦到 l o o p m 左右，而且在远距离传输过程中保持其能量和瞬态结构不变，形成所谓的 光丝。 1 2 1 自聚焦效应 强光通过光学介质传输时，会引起介质三次非线性电极化强度的变化，从而 引起介质折射率的变化 片( 国) = n o ( 甜) + i 2 ( 国) i e ( 功) r ( 1 - 1 ) 其中( ) 为普通弱光作用情况下介质的折射率， 拧：) = 2 砑”( o ) n 。( 国) 是非 线性折射率系数。引起介质折射率变化的物理原因可能有电子云畸变、与分子再 取向有关的光克尔效应、电致伸缩效应及光热效应等。 至巍l 一 ? j ! ：t 卜一z ，一 图：i 非线性介质中波前畸变导致自聚焦( 其中z 为焦距) 【冽 第一章绪论 这样，介质的折射率与强光的光强分布有关，考虑具有横向高斯分布的单模 激光束，这时的介质就等效于一定的类透镜光学元件。当r ， 0 时，光束中心部 分引起的折射率增加量大而边缘部分引起增加量小，即光束中心部分传播的速度 比边缘部分的传播速度低。从而当光束在介质中传播时，光束原来的平面波前逐 渐地畸变得越来越厉害。如图1 1 所示。因为光线总是垂直于波面，因此光线本 身呈现自聚焦现象，此时介质的作用就等价于一种正透镜。 但是，具有有限截面的光束也应发生衍射，只有当自聚焦的作用强于衍射作 用时才会表现出自聚焦。粗略地说，自聚焦的作用正比于疗，例2 ，而衍射作用反 比于光束半径的平方。因此，由于自聚焦作用，光束半径越来越小，自聚焦与衍 射两者都会越来越强。而且在一般情况下，因为* 1 ，而光场感应的折射率 近似为a n = ：旧2 ，其中n ：为常数，这样，a n 也反比于光束半径的平方，所以 如果一开始自聚焦的作用强于衍射，使光束开始自聚焦，那么在以后的过程中自 聚焦的作用会一直强于衍射作用，直到有其它的非线性效应来结束这种聚焦作 用。在这种情况下，由于这种非线性效应的反复作用，使光束很快被压缩成如上 面的图1 1 所示的情况，可以找到焦点和焦距。而具体是什么样的非线性效应使 这种自聚焦终止则与介质的性质有关，主要有受激拉曼散射、受激布里渊散射、 双光予吸收、光损伤等非线性效应，而在大气中主要是多光子电离产生的等离子 体中的电子对光的散射、吸收、消耗等。 对于大多数介质，只有激光强度达到m w c m 2 ( 固体和液体透明介质) 和 g w c m 2 气体介质) 这样一个量级才能发生作用。对于不同的波长和介质有一个 不同的阈值功率，叫做自聚焦阈值功率，只有当激光功率大于这个阈值功率时才 会发生自聚焦现象。自聚焦阈值功率的表达式如下p 】： 己= 刀( 2 m a n 2 ) ( i - 2 ) 这样的光强一般脉冲激光器都可以达到。自聚焦应该有一个与输入脉冲光强的振 幅改变有关的时间响应。如果入射激光是长脉冲或者连续的，即可认为在入射激 光大部分持续作用时间内，白聚焦效应的产生可以达到一稳态过程，也即自聚焦 后的光束截面尺寸、焦点位置、焦斑大小等特征近似保持不随时间发生明显变化， 这种情况是稳态自聚焦。而如果激光脉冲宽度小于或相当于血的响应时间，那 么，曲的响应时间在自聚焦过程中就变得十分重要，因为此时激光脉冲的前半 部分的传播能够影响后半部分的传播，这就属于瞬态自聚焦。 上面讨论的是自聚焦的情况，同理如果n ， 0 的克尔介质，入射激光传播时发生的是自聚焦效 应。 4 第一章绪论 对于超短超强激光脉冲在非线性透明介质中传输产生等离子体通道，长距离 传输形成光丝的理论基础是非线性薛定谔方程，但是还没有完全合理的被大家公 认的理论解释，目前被大家普遍接受的物理模型有三种：自导引模型、移动焦点 模型和动态空间补偿模型。 1 2 2 飞秒强激光在空气中传播的自导引模型 自导引模型田l 认为等离子体通道是由于与强度相关的折射率导致的自聚焦 效应与激光脉冲的自然衍射以及等离子体导致的散焦作用共同作用的结果，是一 个动态的平衡。 以空气为例，当飞秒强激光脉冲在空气中传输时，如果其功率超过该波长在 空气中的自聚焦阈值只，= 名( 2 n n n ：) ，光束就会发生自聚焦。自聚焦作用使光束 直径越来越小，功率密度越来越大，当功率密度大到等于空气的电离阈值时，空 气就会电离，形成一个低密度的等离子体通道，这个等离子体通道对光束有散射 作用。它对折射率的影响为 a n = - c o 。2 2 珊2 ( 1 - 3 ) 其中，= 【4 7 r e2 h 。( ，) ，m 。】乃为等离子体通道的频率，是光频率，m 。是电子 的质量，h 。( ，) 是与光强度相关的等离子体通道中的离子密度。即它对折射率的 影响是负的，这样等离子体通道的散射和光束的自然衍射终止了光束的自聚焦效 应，与光束的自聚焦相互制约，达到平衡，导致多焦点的形成。这样，光脉冲在 空气中基本保持恒定的截面，传输到很多倍的光束瑞利长度，形成一个自导引过 程。 a b r a u n 等人【2 3 】给出了这种物理模型的计算机模拟结果。他们在考虑自聚 焦、与电离相关的折射率变化以及与强度相关的损耗等条件下去解非线性薛定谔 方程，得到了与实验中测得的参数一致的理论结果，从而证明了这种物理模型的 合理性。图1 2 是计算机模拟的结果，其中实线是飞秒脉冲在空气中传输形成等 离子体通道，稳定地传输了2 0 m ，在这个过程中，峰值功率一直保持在 7 1 0 ”w c m 2 。当超过2 0 m 后因为与强度相关的损耗，峰值功率开始振荡，最 后导致了这种白陷过程的瓦解。虚线是在真空中传输的情况。 p 目 弋 邑 = 等 三 詈 p r o p a g a t i o nd i t a n ( m ) 图1 2 自导引模型的模拟结果 第一章绪论 这种自导引模型已经被人们普遍接受，被认为是强激光在空气中形成等离子 体通道的物理基础。但是也有人持不同意见，如a b r o d e u r 等人j 就认为动焦点 模型比自导引模型更合理。 1 2 3 飞秒强激光在空气中传播的动焦点模型 a b r o d e u r 等人【2 4 】用从t i ：s a p p h i r e 啁啾脉冲放大系统中输出的2 3 0 f s 的脉冲 在大气中传输，研究不同能量下的成丝情况。发现，当增加入射激光脉冲的能量 时，光丝的长度变长，起始位置向着压缩器移动，但是光丝的终止位置却与入射 能量无关，一直是一个固定值，接近光束衍射长度切2 。而且发现在细丝的任何 位置，溺出的光丝的能量都只占入射总能量的一小部分，一般不超过7 ，而且 在中心部位有一个能量最小值，它随着入射能量的增加沿着光丝通道向压缩器移 动。这些现象用自导引模型无法解释，但是可以用动焦点模型来解释。 动焦点模型认为细丝是脉冲纵向上不同位置处的切片由于自聚焦效应得到 的焦点连续出现的结果。 动焦点模型中，在慢变振幅近似和小散射介质中，脉冲可以看成是横向切片 在纵向上的堆积，其中每一个切片都满足高斯脉冲的理论，当其功率超过自聚焦 阈值时就会自聚焦于一个固定的焦点，焦距可以由下式确定： z ，：弋善3 旦氅1 ( 1 - 4 ) 【( 尸乃) 2 一o 8 5 2 】2 0 0 2 1 9 ) 2 其中乃= 2 21 ( 2 n n n ，) 是自聚焦阈值，k = 2 r 1 2 是波数，口为激光束腰。这些切 片的连续焦点就可以看成是移动的焦点。 动焦点模型认为在沿光丝传输轨道上的任一给定点，光束的能量分布都是在 一片背景的中心位置有一个比较小的区域能量最大。这个能量的峰值是焦点在该 点附近的切片造成的，而背景则是聚焦在其他区域的切片造成的。显然光丝中心 的能量与整个脉冲能量相比只占- d , 部分，这与实验结果相符合。 细丝开始形成的地方就是峰值功率所在的那个切片聚焦的地方，这就解释了 光丝开始的位置与入射能量之间韵关系。而细丝的结束位置为什么与入射能量无 关呢? 这个问题可以用公式( 1 - 4 ) 和图1 3 来解释。图中点线( 对应于右边的坐标) 代表不同切片的焦距，实线( 对应左边的坐标) 则代表脉冲不同切片的光能量，从 图中可以看出能量减小时，相邻两个切片的焦距差越来越大，尤其是接近光束衍 射长度时，焦距差变得很大，意味着各切片的焦点不能再看成连续移动，即光丝 在这里结束了。很明显，光丝结束的位置与入射光能量没关系，而只与光束束腰 半径a 有关系，这一点也与实验结果吻合。 6 第一章绪论 5 窖4 。 ； 0 0 0 0 2 0 40 60 81 01 2 1 41 6 t l | 、 图l - 3 脉冲不同切片的焦距 球 瓦 动焦点模型成功的解释了光丝的起止位置，以及光丝中的能量只占整个脉冲 能量- d , 部分的现象，但是它无法解释并发的等离子体产生的现象。 1 2 4 飞秒强激光在空气中传播的动态空间补偿模型 m m l e j n e k 等人【2 5 】在1 9 9 8 年提出了飞秒强激光在空气中传输的动态空间补 偿模型，认为脉冲的前沿( 1 e a d i n be d g e ) 超过电离阂值时，由于非线性自聚焦，会 造成很小范围的电离，这种电离将对脉冲后沿具有散焦作用。脉冲前沿的强度会 由于产生等离子体而不断降低，产生的等离子体也不断减弱，脉冲后沿的自聚焦 作用就逐渐占据上风，从而形成了周期性的聚焦和散焦。他们认为强激光束可以 不断地哀减、被补偿，从而传输很长的距离，而不受瑞利长度的限制。 他们对激光脉冲在空气中的传播进行了数值模拟来说明该物理机制。虽然模 拟还没有被实验证实，但是模拟的结果也没有得到自导引模型的结果。相反建立 了一个动态模型：光脉冲产生、被吸收，然后又被后续脉冲补充这样就产生了 一个脉冲自导引的假象。 他们给出的激光在空气中传输的演化情况方程组如下： 警= 瓦it 矿a 2 + 垮e 一警警一秒山r ) p c 一譬酽。e 限弱瓦2 瓦矿+ 歹石汪一了万一i 甜一了 占 f 1 5 、 + 如( 1 一，) 2 i 捌2 e - p i k o f n ：【田7 9 ( t f 叫占( r ，) 1 2 】e 鲁= 虿1 瓦c rd e l 2 + 芋一印2 ( 1 - s ) 上面( 1 5 ) 式右边分别代表横向衍射、群速度色散、等离子体的吸收和散焦、 多光子吸收以及非线性自聚焦，而( 1 6 ) 式右边各项分别代表由雪崩电离造成的等 离子密度的增加、多光子吸收和辐射电子再复合。两式中国为光频率，吲2 为光 强，k = n b k o = n b a ) c ，k ”= a 2 七a m 2 p 为电子密度，口为逆韧致辐射截面， 7 第一章绪论 f 为电子碰撞驰誉时间，耻为k 个光子的吸收系数，标准化响应函数r ( t ) 与衰 减的非线性效应有关，为连续非线性光学响应的一部分。 带入相应的参数就可以得到相应的解，从而得到激光光束光强随传输距离z 的变化，也就得到了激光光束在空气中的传输及其演化。 该模型其实是以自导引模型为基础发展起来的，它考虑更多的物理过程，可 以比较细致地研究通道内的复杂物理过程。 1 3 产生频谱展宽的机制 飞秒强激光脉冲在非线性介质中传输时，会伴随有频谱展宽甚至超连续谱 的现象，这一现象的产生机制还没有完善的统一理论来解释。一般认为是自相位 调制、四波混频和等离子体通道等非线性过程共同作用的结果【1 3 i 。 1 3 1 自相位调制对频谱展宽的贡献 自相位调制是指光脉冲在非线性介质中传输时由于自身引起的相位变化而 导致脉冲频谱展宽的非线性现象，主要是由于非线性折射率r l ，造成的。总的折 射率r l 与激光强度m ) 及相位妒的关系如下 1 1 j ： 厅= o + 疗2 ，( ，)【1 7 ) 伊= k z n( 1 8 ) 其中k 为波数，c 为光速，z 为传播距离。当入射光的强度变化时，折射率也发 生变化，导致相位延迟也随时间发生变化，这样就影响了光的频率( 珊：一掣， d f 该式子中国为角频率) 。在上升翼时，( f ) 随时间增大，功 0 ， 讲 霉 0 ，所以自由电子的影响是使谱蓝移【1 1 。在我们的实验中，频谱展 讲 宽主要是在短波部分，等离子体通道的影响非常明显。 第一章绪论 1 3 3 四波混频对频谱展宽的贡献 四波混频是指在介质中的四个电磁波相互作用产生新的频率成分的非线性 光学过程。在四波混频中相位匹配非常重要。以多光子泵浦光参量放大过程为例 来讨论相位匹配的问题【2 6 】。 比如，伴随三阶非线性磁化系数z o 的光参量放大过程会把一对泵浦光子分 裂成一个信号光子和一个闲散光子，当非线性介质对信号光子和闲散光子有较高 的传输率时，就会有有效的频谱转换。而且在低发散介质中，信号光与闲散光的 群延迟不匹配也可以忽略。 如图l _ 4 所示。当两个泵浦光子在几何上离轴而且他们之闻的夹角满足最佳 条件时就会满足四波混频的相位匹配，获得新的频率成分，这样原来入射光的频 谱就得到了展宽。而两个泵浦光之间的最佳夹角与介质散射有关。一般来说，它 都非常小，比较容易满足。 一涵 “- ，o 一i m l n l p i n l l i i i d h l m _ h 岫 图1 - 4 用两个光子泵浦光参量放大的情况，其中k p 、鼬、k i 分别指泵浦光、信号光 和闲散光波速 当飞秒脉冲在非线性介质中被聚焦时，在焦点后会出现离轴的多通道传输， 尤其是当光功率远大于电离阈值时，容易产生多丝。丝与丝之间的夹角很小，当 满足离轴光参量放大的条件时，就会发生四波混频，产生新的频谱成分，使频谱 得到进一步展宽。 超短强激光脉冲在非线性介质中传输时频谱得到展宽以致形成超连续谱的 过程是一个非常复杂的非线性过程，有多种非线性效应对这种频谱展宽有贡献。 1 4 影响频谱展宽的主要因素 由于自相位调制、四波混频和等离子体等非线性效用。当超短强激光在非线 性介质中传输时会有频谱展宽，甚至会产生覆盖范围比较广的超连续谱。而频谱 展宽的程度以及稳定性还取决于很多方面的因素，比如入射光的初始啁啾、初始 第一章绪论 瓦a a + 岛瓦a a t 最等+ 詈= 印m ( 1 - 1 0 ) 童一，；嫩 荨蠕。芎一 薯添。荨一 图1 5 不同啁啾对频谱展宽的影响 我们的实验是在气中做的，也得到了相同的结论，一定量正啁啾有利于 频谱展宽。 除了啁啾量，入射脉冲的能量也对频谱展宽有影响，能量太小低于自聚焦阈 值时，不能产生等离子体通道，就不会有超连续谱，而当能量越大，就越容易形 成多丝，越容易满足四波混频的条件，频谱展宽越明显。 频谱展宽既和入射光的功率有关，又和作用长度有关这样聚焦透镜的焦距 的选择就显得非常重要，因为聚焦长度短时，焦斑的功率密度大，但是成丝短也 就是相互作用距离短；而长焦正好相反，焦斑的功率密度小，但是成丝距离长， 1 0 第一章绪论 也即相互作用距离长。 除了这些外，气体的压强、密度、非线性折射率等因素也对产生频谱展宽有 影响。研究这些条件对频谱展宽的影响，从而找到获得最稳定、最宽频谱是本论 文工作的重点。 1 5 本论文的研究内容和意义 目前对频谱展宽以及超连续谱的研究非常热门，也有不少实验室在加中获 得了超连续谱，但是就我们所知，系统地对产生稳定的超连续谱的条件进行研究 的还很少。我们小组在现有的实验条件下，通过改变初始脉冲的啁啾量、脉冲能 量、聚焦焦距以及a r 气的压强来详细考察这些条件对频谱展宽的影响，从而找 到获得稳定的较宽频谱的条件。为进一步在各个领域有效地应用超连续谱提供依 据和为进一步研究飞秒脉冲与介质发生相互作用过程中的非线性效应提供实验 基础。 本论文的结构如下： 第一章主要介绍超连续谱的发展现状、超连续谱的应用；飞秒强激光在非线性 介质中传输的理论基础和物理模型；频谱展宽的理论基础和影响频谱展宽 的主要条件。 第二章分别在气和空气中研究影响频谱展宽的条件。首先介绍了所用的激 光系统和非线性介质的选择，然后改变光脉冲初始啁啾、光脉冲能量、聚 焦长度以及a r 气的压强而研究他们对超连续谱的影响，从而得到获得稳 定的超连续谱的实验条件。 第三章对前面的工作作了一个小结，并对下一步的工作提出自己的设想。 第二章频带展宽的实验研究 第二章频谱展宽的实验研究 2 1 非线性介质的选择 从1 9 7 0 年第一次测量了超连续谱【l4 】以后，超连续谱的产生和应用就一直吸 引着大家的目光。但是在早期的研究中，因为激光功率的限制，多使用非线性折 射率比较大的液体或者固体介质，因此超连续谱的产生都在可见光和红外光波段 较多，而紫外波段的展宽则受到了限制。直到在啁啾脉冲放大技术提出以后，超 短脉冲的峰值功率越来越大，现在已经可以用小型激光系统产生峰值功率达到 t w 甚至是p w 级别的光脉冲。这么高的峰值功率就可以在低密度或者高传输的 非线性介质中产生超连续谱了。因此在1 9 8 6 年，e b c o r k u m 等人【乃】第一次将飞 秒激光聚焦在气体中，并获得了超连续谱，在这以后，人们在研究超短强脉冲在 气体中的频谱展宽方面取得了很大的成就，尤其是在惰性气体中。 惰性气体和过去所用的固体和液体介质相比具有在整个光波段的完全透明 性以及很好的光化学稳定性洲，更有利于获得超宽的连续谱。所以现在惰性气 体已经成为人们获得短波长波段即紫外波段、高峰值和强平均辐射能量的超连续 谱的有效介质。 h n i s h i o k a 等人【2 8 1 将光脉冲用f = 5 m 的透镜聚焦在9 m 长的气体室中，气体 的压强是i a r m ，焦点距离入射窗3 m ，得到了不同惰性气体中获得的超连续谱， 如图2 1 所示。 图2 - 1 不同惰性气体的超连续谱 从图中可以看出，n e 气中基本没有频谱展宽，这主要是因为n e 气的非线性 折射率太小，如表2 1 所示。但是在接近入射光频率的位置，n e 气中频谱最宽， 这是因为在其它气体中，脉冲都会发生自陷和调制，而其他没有发生自陷的部分 频率也没有发生变化，仍与入射光的频率一致，这部分的能量通常很弱。但是当 第二章颏 藉展宽的实验研究 自陷的通道数减少时，没有发生自陷的能量也就会相应增加。这样，与入射光频 表2 - 1 不同惰性气体的非线性折射率 率临近的部分能量就会变得很大，就像在h e 气中这样。这个现象说明了频谱展 宽是自陷通道中的强相位调制造成的。 在可以产生超连续谱的惰性气体a r 、) 【e 中，和x e 中在可见光的频 谱成分能量大，但是在紫外波段就没有了。而m 气中获得的超连续谱最宽，一 直到四倍频的位置才截至。所以，我们在研究不同条件对频谱展宽的影响时选择 了加气作为超连续谱的非线性介质，最终得到了覆盖范围从2 0 0 n t o 一直到 1 0 0 0 r i m 的稳定的超连续谱。 2 2 实验装置 图2 2 为实验装置示意图，主要由激光系统、m 气池和光栅光谱仪组成。 图2 - 2 实验装置示意图 2 2 1 激光系统 我们实验所用的激光系统是一套l o h z 的t i ：s a p p h i r e 再生放大系统，由1 0 必 1 3 第二章频i 年展宽的实验研究 的振荡源、本实验小组自行设计的共心衍射无象差展宽器、可编程声光色散滤波 器( a o p d f ) 、s - p 公司的放大和压缩装置t s a 2 5 组成。 这套系统所用的种子源是f e m t ol a s e r 公司生产的自锁模钛宝石激光器，其光 路图如图2 - 3 ： 。”r 0 1 。 一 | 十 l l 穗寸 甚n 暴曩刁。 l c 磷 d m 目 - d 甚 品。 日 图2 - 3 自锁模钛宝石激光器 激光器锁模稳定后输出的是7 5m h z ，单脉冲能量为5n j 的锁模脉冲序列。用 o c e a no p t i c s 公生产的光纤光谱仪h r 2 0 0 0 在激光系统最优状态下测得输出光 谱谱宽为1 0 0n l t l ，如图2 - 4 。 图2 - 4自锁模钛宝石激光器输出光谱图 而展宽系统是由本小组胡婉约等人 2 9 1 自行设计研制的共心衍射无像差展宽 器。其具体结构如图2 5 所示。光脉冲经一个高反镜m 】入射到光栅g 的右上侧 进行频谱展开之后，采用两个相互平行的平面高反镜m 2 和m 3 将光线入射点处 的光栅等效在大凹面镜m 5 的球心，这样从m 3 反射出来的光经m 5 反射后基本沿 1 4 ：曼茸5lui 第二章频谱展宽的实验研究 原路返回再经过一次光栅将展开的频谱在空间上又压缩回一点，最后从入射光的 方向输出。种子脉冲在展宽器中各元件上的光斑如图2 - 6 所示。 一二 ( a )( b ) j 呈| 2 - 5 共心结构的单光栅展宽器装置图( a ) 为俯视图( b ) 侧视图 m l 、m 5 ：凹面镜；m 2 、m 3 ：平面高反镜；l v h 屋脊型爬高爬低架 ( a )( b ) 图2 - 6 种子脉冲在展宽器中各元件上的光斑示意图 ( a ) 光栅光斑图形( b ) 球面镜光斑图形 由图2 - 6 可知，激光脉冲在该展宽器内传输过程中，在凹面镜上的反射次数 为2 次，光栅上的衍射次数为4 次。而其他同类型的展宽器如o f f n e r 型展宽器 和m a r t i n e z 型展宽器等，激光脉冲在球面镜上的反射次数为4 次，光栅上的衍 射次数为4 次。由于球面镜和光栅表面镀金，它们的反射、衍射效率都相对较低， 一般只有9 0 左右。因此，该共心衍射无像差展宽器非常有效地减少了脉冲在传 输过程中的损耗，提高了能量转换效率，理论上可达5 5 以上。